Etude expérimentale in situ du dégazage d'un magma rhyolitique

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Submitted on 11 Sep 2008

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rhyolitique

Charlotte Gondé

To cite this version:

Charlotte Gondé. Etude expérimentale in situ du dégazage d’un magma rhyolitique. Géologie ap-pliquée. Université d’Orléans, 2008. Français. �tel-00320491�

UNIVERSITÉ

D’ORLÉANS

ÉCOLE DOCTORALE SCIENCES ET TECHNOLOGIES

INSTITUT DES SCIENCES DE LA TERRE D’ORLEANS

THÈSE

Charlotte GONDÉ

pour obtenir le grade de :

Docteur de l’université d’Orléans

Discipline/ Spécialité

: Sciences de la Terre et de l’Univers

Etude expérimentale in situ du dégazage d’un magma

rhyolitique

THÈSE dirigée par :

Dr Michel PICHAVANT DR CNRS ISTO, Orléans

RAPPORTEURS :

Dr Didier LAPORTE DR Université de Clermont-Ferrand, LMV

Dr Etienne DELOULE DR CRPG Nancy

______________________________________________________________________________

JURY :

Pr Jean-Louis BOURDIER Université d’Orléans Président du jury

Dr Michael BURCHARD Université d’Heidelberg (D) Examinateur

Dr Hélène BUREAU CR IMPMC, Paris Encadrante

Bon, voilà, c’est l’heure !! C’est fini ! Il est donc temps de remercier tous ceux qui de près ou de loin ont fait de ces presque quatre ans de thèse une aventure unique, enrichissante tant au niveau professionnel que personnel, et surtout une aventure d’équipe, car j’en reste persuadée même si au quotidien ce n’est pas si évident : un travail de recherche est et doit rester avant tout un travail d’équipe !

Tout d’abord, je remercie mon encadrante principale, Hélène Bureau, pour m’avoir fait confiance depuis que je suis arrivée en stage après la licence, toute jeune et motivée, pour travailler sur le Piton de la Fournaise. Du chemin a passé depuis, je la remercie de m’avoir proposé ce sujet de thèse, très « technique » comme je le voulais. Merci de m’avoir appris la minutie des manips, la rigueur. Et même si la fin de thèse a été plus difficile, je n’en garderai que les moments positifs.

Merci à ma deuxième encadrante, Caroline Martel, pour m’avoir donné le goût des résultats, scientifiques et pas seulement techniques ! Pour ses conseils, pour ses idées toujours plus florissantes pour essayer de comprendre des résultats parfois incompréhensibles de nos manips, et pour son soutien, notamment la dernière année et au moment de la rédaction. Je voudrai les remercier toutes les deux du temps qu’elles ont passé, pour les manips, mais également pour me soutenir dans les moments de doutes qui furent, hélas, nombreux.

Merci à Michel Pichavant, d’avoir bien voulu diriger cette thèse, et qui, de loin, a toujours gardé un œil bienveillant et intéressé sur ce fameux autoclave transparent, qui a fini par fonctionner ! Et merci de m’avoir proposé le poste que je viens de commencer…

Merci à mes deux rapporteurs, Didier Laporte et Etienne Deloule, d’avoir accepté de corriger ce manuscrit. Merci pour leurs conseils respectifs dans les deux domaines qui sont les leurs, et qui ont été regroupé dans ce travail.

Vielen Dank für Michael Burchard. I hope that the lecture of the French manuscript was not too difficult. And thanks a lot for the possibility of coming in Bochum for the B implantation. Enfin, merci à Jean-Louis Bourdier, d’avoir accepté de présider ce jury.

Je vais maintenant passer à tous ceux qui font que la thèse au quotidien est plus facile, dans mes deux labos d’accueil, à l’ISTO et au LPS.

A l’ISTO tout d’abord. Je remercie les deux directeurs qui se sont succédés pendant mes trois ans et demi de thèse : Elisabeth Lallier-Vergès et Ary Bruand. Ensuite, un immense merci aux chercheurs, ingénieurs, techniciens et docs et post-docs de l’ISTO, qui m’ont permis de rentabiliser au maximum les journées que je venais passer à l’ISTO pour les manips. Un merci particulier à Rémi Champallier pour avoir pris de son temps pour me montrer le maniement des machines, et pour avoir effectué les expériences d’hydratation. Merci également à Fabrice Gaillard de s’être occupé de la dernière série (d’hydratation) ! Merci à Stéphane Poussineau pour ses conseils avisés pour l’utilisation de la KFT.

Un merci à Pierre Cartigny et Cyril Aubaud, de l’IPGP, de m’avoir permis d’utiliser leur FTIR, et ainsi de gagner un temps précieux …

Maintenant au LPS. Merci à Stéphane Lequien, de m’avoir accueilli dans son laboratoire, et grâce à qui j’ai pu (entre autres) obtenir un financement pour cette thèse. Merci à Martine Piquart, et Anne Morel : les soucis administratifs sont bien compliqués pour nous thésards, et

négatives pour que les ordis m’aiment si peu !!

D’un point de vue manips maintenant, je tiens à remercier particulièrement Dominique Massare, sans qui l’autoclave ne fonctionnerait pas aujourd’hui : si, si !! On y est quand même arrivés !! Merci à Olfa Belhadj : le fonctionnement du labo de préparation n’a aucun secret pour elle, mais en a malheureusement pour moi. Merci de m’avoir aidé, montré, montré et remontré le fonctionnement d’une certaine polisseuse/tronçonneuse notamment et donné ses conseils plus qu’avisés pour le polissage, qui n’est pas mon fort, il faut l’avouer !

Merci à tous ceux qui m’ont un jour ou l’autre donné un coup de main qui souvent permet de gagner tellement de temps : je pense à Eddy, François, Jim, Marc, Pascal, Didier. Je revois souvent leurs têtes quand ils me voyaient arriver à l’atelier, la bouche en cœur, pour qu’ils me soudent un thermocouple ou m’aiguisent une pince (sans parler du prêt de matériel …). Merci, vraiment, en plus pour votre bonne humeur perpétuelle.

Merci à Caroline Raepsaet pour les manips ERDA, sa patience et sa disponibilité.

Merci aux chercheurs et étudiants du labo, que l’on croise au cours des pauses café ou autres pots (du vendredi). Je vous souhaite à tous bon courage pour les mois qui viennent, ça ne sera sûrement pas facile !

Un spécial merci aux « bio », même si je n’aime pas cette dénomination (voire discrimination) par groupe. Merci à tous pour ces bons moments passés ensemble, ceux qui sont partis : Estelle, Céline, Laure, Sarah, Barbara ; et ceux qui sont encore là : Marie, Guillaume, Angélique, Sabrina et Julien.

Un grand merci à vous docs et post docs du LPS : Judith, Mandana, Lauriane, Maité, Guillaume, Stéphanie L, Stéphanie S, Maxime L, Maxime M. Ma dernière année, grâce à vous, fût bien plus facile ! Bon courage à vous tous, ceux qui sont encore au labo pour quelques mois encore, ceux qui restent encore quelques années, et ceux qui sont partis.

Une pensée pour mes colocs de bureau qui se sont succédés : Céline, Mounir, et mention spéciale pour le dernier, Maxime, qui a fait que mes deux dernières années de thèse ont été, au quotidien, presque une fête ! L’ambiance de notre bureau et nos délires musicaux me manquent …

Merci à ma famille, maman, papa, Steph, pour m’avoir soutenu et avoir confiance en moi ! Steph : Cherbourg, Abbeville, Kosice c’est bien mais c’est loin … Reviens !!

Merci à ma famille élargie : Jean-Charles, pour ses remontages de bretelles durs mais efficaces, et son soutien inconditionnel ! Louis et Magui. Et une pensée pour Oma, Janine et Cécile qui n’auront pas pu voir ce manuscrit.

Une pensée spéciale pour ma coloc, Sophie, de m’avoir supporté dans l’année la plus difficile, désolée d’avoir été si …Un dernier mot pour mes amis que je ne vois pas assez. Entre nos thèses ou boulots respectifs, on a du mal à se voir mais vive le mail (même si je vous l’accorde, ça ne remplace par un petit resto !). Et un petit coucou aux fanfarons du Saint Père’s band, les Niggun et autres Mambo auront bercé mes trois ans et demi de thèse d’une douce et belle (si, si je le pense !) musique … Une spéciale dédicace à Fred, Huafa et Finette pour « Contes, vents et marées », je m’en souviendrai longtemps …

Enfin le dernier mot ira à Maxime. Merci pour ton soutien, ta folie ! Je ne sais pas qui remercier pour t’avoir rencontré. Tu as toute mon admiration, par exemple lors de mon pot de thèse … je n’en reviens toujours pas ! Merci pour ta présence et pour le fait d’être « toi », tu sais ce que je pense, même si je ne le dis pas …

Sommaire

Introduction... 15

Chapitre I – Contexte scientifique de l’étude ... 21

A. Cadre scientifique : dynamique éruptive et dégazage des magmas acides23

B. L’approche par l’étude des textures des échantillons naturels ... 26

C. L’approche théorique : principes de la nucléation, la croissance et la

coalescence ... 28

C.1. La nucléation ... 28

C.2. La croissance ... 31

C.3. La coalescence... 35

D. L’approche expérimentale... 37

D.1. La nucléation... 37

D.2. La croissance... 40

D.3. La coalescence ... 43

Chapitre II – Techniques expérimentales et développements

méthodologiques ... 45

A. Les autoclaves à chauffage interne... 46

A.1. Les autoclaves à chauffage interne à trempe rapide ... 47

A.2. L’autoclave à chauffage interne transparent ... 49

A.2.1. Dispositif expérimental ... 49

A.2.2. Calibration de la pression et de la température dans l’autoclave ... 54

A.2.2.1 Température de 20 à 150°C – Iodure d’Argent ...55

A.2.2.2. Température entre 500 et 600°C – Aluminate de Lanthane...58

A.2.2.3. Température entre 900 et 1000°C – Argent ...60

A.2.2.4. Conclusions...61

B. Les cellules à enclumes de diamants ... 62

B.1. Les cellules à enclumes de diamants... 62

B.1.1. Principe ... 62

B.1.2. Mesure de la température ... 64

B.1.3. Mesure de la pression ... 64

B.2. La cellule à enclumes de diamants de type Bassett ... 66

B.2.1. Principe général ... 66

B.2.2. Mesure de la température ... 69

B.2.3. Calcul de la pression... 70

B.2.4. Discussion sur la mesure de la température et de la pression... 71

B.2.4.1. Discussion sur la mesure de la température ...71

B.2.4.2. Discussion sur le calcul de la pression ...72

B.3. Implantation de capteurs dans les enclumes de diamants ou « enclumes

intelligentes » ... 74

B.3.1. Définition et principe des diamants semi-conducteurs... 74

B.3.2. Présentation de l’implantation ionique ... 76

B.3.3. Les différents types de capteurs existants... 79

B.3.3.1. Les capteurs de pression et de température ...79

B.3.3.2. Autres applications ...81

B.3.4. Préparation des capteurs de température ... 81

B.3.4.1. Fabrication de la diode...81

B.4. La cellule à enclumes de diamants de type Burchard-Zaistev ... 84

B.4.1. Principe ... 84

B.4.2. Les premiers tests de la cellule Burchard-Zaistev ... 86

B.4.3. Modifications de la cellule Burchard-Zaistev ... 86

B.4.4. Protocole expérimental ... 87

B.4.4.1. Les premiers tests effectués en température...87

B.4.4.2. Description du montage expérimental ...87

B.4.4.3. Description des diamants implantés étudiés ...89

B.4.5. Calibration de la température à pression ambiante... 90

B.4.5.1. Caractéristiques électriques des diamants et des contacts àT ambiante ...90

B.4.5.2. Mesures de la résistance en fonction de la température ...94

B.4.5.3. Calibration de la température dans la chambre à échantillons ...101

B.4.5.4. Discussion sur le comportement des capteurs en fonction de la température...102

B.4.6. Conclusion et perspectives de l’utilisation de ces capteurs ... 104

Chapitre III – Techniques de caractérisation des échantillons

expérimentaux... 107

A. Analyse globale de l’eau dans les verres de départ par titration Karl Fischer

(KFT)... 108

A.1. Principe ... 108

A.2. Procédure ... 109

B. Analyse ponctuelle de l’eau par spectrométrie infrarouge à Transformée de

Fourier (FTIR)... 110

B.1. Principe... 110

B.2. Procédure... 111

C. Analyse ponctuelle de l’eau par la méthode ERDA (Elastic Recoil Detection

Analysis)... 114

C.1. Dispositif expérimental : la microsonde nucléaire... 114

C.1.2. Principes de la RBS et du PIXE ... 116

C.2. Procédure... 117

C.2.1. Préparation des échantillons ... 117

C.2.2. Procédure expérimentale ... 117

C.2.3. Mode opératoire... 118

C.2.4. Analyse des spectres ... 119

D. Caractérisation des échantillons expérimentaux par analyse de films et

d’images ... 121

D.1. Traitement des films... 121

D.1.1. Films réalisés dans la cellule à enclumes de diamants ... 121

D.1.2. Films réalisés dans l’autoclave transparent ... 121

D.2. Paramètres texturaux des échantillons vésiculés ... 122

D.2.1. Taille des bulles... 122

D.2.1.1. Echantillons trempés en cellule à enclumes de diamants ...123

D.2.1.2. Echantillons trempés en autoclave transparent...123

D.2.2. Densité numérique de bulles ... 123

D.2.2.1. Echantillons trempés en cellule à enclumes de diamants ...124

D.2.2.2. Echantillons trempés en autoclave transparent...124

Chapitre IV – Etude in situ du dégazage d’un magma rhyolitique

en décompression et à température décroissante ... 127

A. Présentation des expériences de décompression ... 128

A.1. Les matériaux de départ ... 128

A.2. Protocole des décompressions ... 128

A.2.1. Montage expérimental ... 128

A.2.2. Protocole expérimental... 129

B. Résultats des expériences de décompression ... 133

B.1. La nucléation

B.1.2. Pression de nucléation, pression de sursaturation ... 140

B.1.2.1. Influence du taux de décompression ...141

B.1.2.2. Influence de la taille du globule de liquide silicaté...124

B.1.3. Densité numérique de bulles... 143

B.2. Croissance des bulles ... 146

B.3. Etude de la coalescence des bulles... 153

B.3.1. Les événements de coalescence... 153

B.3.2. Rayons des bulles ... 159

B.3.3. Lois de croissance... 159

B.3.4. Cinétique de la coalescence ... 163

B.4. Conclusions ... 165

Chapitre V – Etude in situ du dégazage d’un magma rhyolitique

en décompression et à température constante ... 169

A. Stratégies expérimentales adoptées en autoclave à chauffage interne

transparent ... 170

A.1. Synthèse des produits de départ ... 170

A.1.1. Choix des compositions des matériaux de départ ... 170

A.1.2. Synthèse du verre initial ... 170

A.1.3. Hydratation du verre... 170

A.1.3.1. Conditions d’hydratation des verres ...170

A.1.3.2. Préparation des capsules ...171

A.1.3.3. Caractérisation des verres de départ ...172

A.2. Les expériences de décompression en autoclave à chauffage interne

transparent ... 176

A.2.1. Montage expérimental ... 176

A.2.2. Protocole expérimental... 176

B. Résultats des expériences de décompression ... 179

B.1. Teneurs en eau des échantillons avant nucléation ... 182

B.1.1.1. Diffusion pendant la montée en température ...183

B.1.1.2. Diffusion pendant la décompression ...183

B.1.1.3. Diffusion pendant la trempe...185

B.1.1.4. Distance caractéristique de diffusion totale...185

B.1.2. Mesures de la teneur en eau des échantillons non vésiculés ... 186

B.1.3. Détermination des lois de perte en eau ... 188

B.2. Pression de nucléation... 191

B.2.1. Détermination des pressions de nucléation ... 191

B.2.2. Détermination des teneurs en eau au moment de la nucléation... 191

B.2.3. Influence de divers paramètres sur les pressions de nucléation ... 195

B.2.3.1. Influence de la teneur en eau ...195

B.2.3.2. Influence du taux de décompression ...196

B.2.3.3. Influence de la température...197

B.3. Texture des échantillons trempés ... 199

B.3.1. Description des échantillons ... 199

B.3.2. Population et tailles de bulles ... 202

B.3.3. Coalescence ... 204

B.3.4. Teneurs en eau des produits trempés ... 207

B.4. Vésicularité et densité numérique de bulles... 212

B.4.1. La vésicularité... 212

B.4.2. La densité numérique de bulles ... 214

B.4.3. Influence de divers paramètres sur la densité numérique de bulles ... 217

C. Discussion... 219

C.1. Perte en eau des verres expérimentaux : importance et applicabilité ... 219

C.2. Nucléation des bulles : influence de la teneur en eau et du taux de

décompression... 220

C.2.1. Pression de nucléation, pression de sursaturation ... 221

C.2.2. Densité numérique de bulles... 223

C.3. Croissance et coalescence de bulles ... 225

Liste des figures... 233

Liste des tableaux... 239

Annexes ... 241

Il est aujourd’hui acquis que la dynamique des éruptions volcaniques est régie principalement par le processus de dégazage des magmas qui remontent depuis la chambre magmatique jusqu’à la surface. En effet, quel que soit le contexte géodynamique considéré, les magmas silicatés contiennent des éléments volatils en teneurs variables qui sont dissous dans le magma sous l’effet de la pression et de la température. A la faveur d’une baisse de la solubilité des volatils dissous (le plus souvent à cause de la baisse de pression pendant la remontée), ceux-ci seront en sursaturation dans le magma, il y aura formation de bulles de gaz : c’est la nucléation. Ces bulles de gaz vont croître et éventuellement coalescer au fur et à mesure de la remontée du magma en route vers la surface. On appelle vésiculation l’enchaînement des trois processus de nucléation, croissance et coalescence.

L’étude du processus de vésiculation est une étape indispensable pour mieux comprendre la dynamique des éruptions volcaniques, notamment pour les magmas riches en silice associés à un dégazage explosif, potentiellement dangereux pour les populations habitant autour de ces volcans.

Pour étudier le processus de vésiculation, plusieurs approches sont possibles. La première approche consiste à établir des modèles physiques théoriques pour simuler la nucléation, la croissance et la coalescence des bulles de gaz dans un magma en décompression, et notamment la dynamique de la vésiculation. Pour cela, les paramètres thermodynamiques du système magma + gaz dissous (+ cristaux) de pression, température et teneur en volatils dissous, ainsi que le taux de décompression sont pris en compte.

Une deuxième approche consiste à étudier les produits naturels issus des éruptions explosives, principalement des ponces, et d’étudier les paramètres texturaux de ces échantillons. On détermine ainsi la densité numérique de bulles (nombre de bulles par unité de volume), la distribution des tailles de bulles, la forme des bulles, la vésicularité (fraction volumique de bulles dans l’échantillon). Cela permet d’apporter des informations plus ou moins directes sur le dégazage subi par l’échantillon au cours de sa remontée et sur les différents processus de nucléation, croissance et coalescence.

La troisième approche, et c’est celle qui va nous intéresser préférentiellement, est l’approche expérimentale. Il s’agit de reconstituer en laboratoire les conditions de pression et de température régnant dans les chambres magmatiques et dans le conduit volcanique, et de simuler le processus de vésiculation au cours de la décompression d’un liquide silicaté hydraté représentant le magma.

Habituellement, la remontée du magma dans le conduit volcanique et le dégazage associé sont simulés par des expériences de vésiculation en décompression dans des outils de type autoclave, à haute température et température constante (e.g. Gardner et al., 1999, 2000 ; Hurwitz & Navon, 1994 ; Mourtada-Bonnefoi & Laporte, 1999, 2002). Les échantillons vésiculés sont trempés, après l’expérience de décompression, puis étudiés. Mais cette caractérisation après l’expérience, une fois l’échantillon trempé, est limitée parce que la nucléation, la croissance et la coalescence des bulles de gaz ne sont pas observées directement, in situ, mais seulement étudiées sur les verres vésiculés résultant des expériences de décompression.

Il n’existe que deux études in situ sur le processus de vésiculation, mais ces deux études ne sont pas directement applicables aux conditions P-T de la remontée du magma vers la surface.

La première étude in situ a été réalisée par Bagdassarov et al. (1996). Ils ont étudié la croissance de bulles d’eau dans une rhyolite naturelle hydratée avec une teneur en eau d’environ 0,15 %pds dans une platine chauffante. Ces expériences apportent la première observation directe du processus de vésiculation, elles ont été réalisées à haute température (625-925°C) et à pression ambiante. Ces conditions P-T sont donc plus représentatives du processus d’évolution du dégazage dans un dôme en formation et en cours de refroidissement que de la remontée du magma dans le conduit volcanique.

La deuxième étude in situ a été réalisée par Martel & Bureau (2001). Elles ont étudié la croissance de bulles d’eau dans un haplogranite synthétique très largement sursaturé en eau (~ 12-30 %pds) dans une cellule à enclumes de diamants, en pression et en température. Ces expériences apportent une observation et une caractérisation en temps réel de la croissance des bulles d’eau en décompression, mais avec une baisse drastique de la température en même temps que la pression. De plus, cette étude est réalisée pour des pressions très élevées (7-21 kbar) et des teneurs en eau très fortes (12-30 %pds), en marge des conditions proches des conditions P-T-H2O naturelles d’un magma rhyolitique hydraté remontant dans le conduit volcanique, mais plus proche des conditions éruptives de basaltes.

Il existe donc actuellement des études expérimentales permettant tout d’abord de simuler la remontée du magma vers la surface, donc dans des conditions P-T proches des conditions naturelles, mais en aveugle, sans observation directe de la dynamique du processus de vésiculation. D’autre part, il existe quelques études in situ permettant de caractériser en temps réel le processus de vésiculation mais les conditions P-T ne sont alors pas celles

correspondant à la remontée du magma mais plutôt applicables à la vésiculation dans le cas de la formation et de l’évolution d’un dôme (HT mais P ambiante, ou décompression associée au refroidissement). Mais il n’existe pas d’étude réunissant et les conditions d’observation et les conditions P-T correspondant à la remontée du magma jusqu’à la surface (décompression, T constante et élevée).

Nous avons donc tenté d’observer et de caractériser la cinétique de la nucléation, de la croissance et la coalescence de bulles d’eau dans un magma rhyolitique au cours d’une décompression. Pour cela nous avons réalisé des expériences de vésiculation sur des verres synthétiques de composition haplogranitique, à haute pression (3-12 kbar), haute température (700-1000°C) et hydratés à des teneurs en eau allant de 6 à 18 %pds suivant les expériences et les outils expérimentaux utilisés.

L’objectif de ce travail de thèse est donc de suivre en temps réel et de caractériser le processus de vésiculation dans un magma haplogranitique au cours d’une décompression.

Le premier objectif est technique. Il consiste à mettre au point des outils expérimentaux déjà existant pour des études in situ et de les adapter afin de suivre le processus de vésiculation en temps réel, en pression et en température, au cours du temps.

Le deuxième objectif est scientifique et s’attache à apporter des données nouvelles sur l’évolution en temps réel de la nucléation homogène, la croissance, la coalescence de bulles d’eau dans un magma rhyolitique hydraté en décompression, en simulant l’ascension du magma depuis la chambre magmatique jusqu’à la surface.

Ce manuscrit s’articule autour de cinq chapitres.

Le premier chapitre dresse une revue des différentes études sur le dégazage des magmas en général. Un aperçu rapide est fait sur les études qui caractérisent les textures des échantillons naturels ponceux, sur les modèles théoriques de la vésiculation, et enfin sur les études expérimentales existantes.

Le deuxième chapitre présente les deux types d’outils expérimentaux utilisés dans ce travail : les autoclaves à chauffage interne et les cellules à enclumes de diamants. Les développements techniques que nous avons apportés sur ces outils pour les adapter à la problématique de la vésiculation dans les magmas rhyolitiques sont présentés dans ce chapitre.

Le troisième chapitre présente les techniques analytiques utilisées pour la caractérisation des échantillons expérimentaux, avant et après expériences. Les techniques de caractérisation en

eau ainsi que les techniques analytiques de traitement des images sont présentées dans cette section.

Le quatrième chapitre porte sur le suivi en temps réel du processus de vésiculation lui-même en décompression et à température variable en cellules à enclumes de diamants. Les résultats que nous avons obtenus sont ensuite discutés et mis en perspective avec les différents travaux existant déjà sur cette problématique.

Le cinquième chapitre présente les expériences de vésiculation en décompression et à température constante en autoclave à chauffe interne transparent. Les résultats concernant l’observation du processus de vésiculation in situ en P et T seront présentés et discutés.

Le dernier chapitre présente une synthèse des principaux résultats, les implications volcanologiques et les perspectives envisagées.

Chapitre I

Dans ce chapitre, nous présentons les différentes études existantes sur le dégazage des magmas rhyolitiques au cours de leur remontée depuis la chambre magmatique jusqu’à la surface, à l’origine des éruptions explosives violentes. L’objectif final de ce type d’études est la prévision des risques volcaniques associés à ce type d’éruption, notamment pour la protection des populations vivant autour de ces volcans. On peut se rappeler les éruptions catastrophiques du Vésuve de l’an 79 ou de la Montagne Pelée (Martinique) en 1902.

La section A présente d’abord le principe général du fonctionnement d’un volcan et plus particulièrement les processus associés au dégazage du magma au fur et à mesure de leur remontée. L’étude du dégazage des magmas peut se faire par plusieurs approches, qui sont détaillées ensuite : l’approche naturelle qui consiste à étudier les textures des dépôts des éruptions explosives, et plus spécifiquement les ponces (section B) ; l’approche théorique, qui consiste à élaborer des modèles à partir des paramètres physico-chimiques qui contrôlent la nucléation et la croissance des bulles (section C) ; et l’approche expérimentale qui consiste à simuler en laboratoire le dégazage des magmas afin de définir les conditions de pression (P), de température (T) et de teneur en volatils (X) qui contrôlent le dégazage au cours de l’ascension du magma dans le conduit volcanique.

A. Cadre scientifique : dynamique éruptive et dégazage

des magmas acides

Le dégazage des magmas contrôle en partie la physique et dynamique des éruptions volcaniques (e.g. Sparks, 1978), et notamment la perte ou non des gaz depuis le magma vers l’encaissant lors de la remontée dans le conduit volcanique. Ainsi, une remontée lente peut permettre aux bulles nucléées dans le liquide silicaté de coalescer, donc d’augmenter la perméabilité du magma, et de favoriser la perte des volatils vers l’encaissant. Cela se traduit en surface par une éruption effusive (Eichelberger et al., 1986). Par contre, si la remontée du magma dans le conduit est rapide, les bulles formées n’ont pas le temps de coalescer et le magma arrive à la surface en surpression, provoquant une éruption explosive (Jaupart & Allègre, 1991 ; voir Figure I.1).

Chambre magmatique Riche en volatils Nucléation Exsolution Croissance Coalescence Seuil de fragmentation Vésiculation Perte des volatils

dans l’encaissant EXPLOSIF (éruptions pliniennes + vulcaniennes) Produits ponceux, très vésiculés EFFUSIF

(dômes + nuées ardentes) Produits lithiques denses,

peu vésiculés Chambre magmatique Riche en volatils Nucléation Exsolution Croissance Coalescence Seuil de fragmentation Vésiculation Perte des volatils

dans l’encaissant EXPLOSIF (éruptions pliniennes + vulcaniennes) Produits ponceux, très vésiculés EFFUSIF

(dômes + nuées ardentes) Produits lithiques denses,

peu vésiculés

Figure I.1 – Schéma synthétique du fonctionnement d’un volcan depuis la chambre magmatique jusqu’à la surface

Qu’ils soient plutôt acides (SiO2 > 66 %pds, type rhyolite) ou basiques (SiO2 < 52 %pds, type basalte), les magmas contiennent des teneurs variables en éléments volatils, majoritairement H2O, CO2, S, Cl et F.

En profondeur, ces composés sont dissous dans le liquide silicaté. Or si la pression lithostatique ambiante diminue, si la température augmente ou si la teneur en volatils augmente (par exemple par cristallisation de minéraux anhydres), la capacité de ces gaz à rester dissous va diminuer. Le magma devient sursaturé en éléments volatils et il y a formation d’une phase gazeuse : c’est l’exsolution des gaz dissous.

La solubilité des gaz dissous dans un liquide silicaté a été largement étudiée en fonction de différents paramètres comme la composition chimique du liquide silicaté, la composition chimique et la teneur des gaz dissous, la pression, la température (Figure I.2). Citons par exemple les études expérimentales sur la solubilité de l’eau dans différents types de compositions magmatiques, des magmas de type haplogranite (e.g. Holtz et al., 1995 ; Behrens, 1995) à des magmas de type trachyte (Di Matteo et al., 2004) ou basaltique (Dixon & Stolper, 1995). La solubilité du système H2O + CO2 est également bien connue (e.g. Behrens et al., 2004 ; Papale et al., 2006).

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 1 500 1000 1500 2000 2500 3000 3500 0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9 1 Pression (bar) S o lu b il it é H2 O ( % p d s) F ra ct io n v o lu m iq u e d e g az solubilité H2O (%pds)

fraction volumique de gaz solubilité H2O (%pds)

fraction volumique de gaz solubilité H2O (%pds)

fraction volumique de gaz

T = 900°C 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 1 500 1000 1500 2000 2500 3000 3500 0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9 1 Pression (bar) S o lu b il it é H2 O ( % p d s) F ra ct io n v o lu m iq u e d e g az solubilité H2O (%pds)

fraction volumique de gaz solubilité H2O (%pds)

fraction volumique de gaz solubilité H2O (%pds)

fraction volumique de gaz

0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 1 500 1000 1500 2000 2500 3000 3500 0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9 1 Pression (bar) S o lu b il it é H2 O ( % p d s) F ra ct io n v o lu m iq u e d e g az solubilité H2O (%pds)

fraction volumique de gaz solubilité H2O (%pds)

fraction volumique de gaz solubilité H2O (%pds)

fraction volumique de gaz solubilité H2O (%pds)

fraction volumique de gaz

T = 900°C

Figure I.2 – Solubilité de l’eau d’après Zhang (1999) et fraction volumique de gaz d’après Jaupart & Allègre (1991) en fonction de la pression

Si l’on se place dans le cas simplifié d’un magma remontant dans le conduit volcanique depuis la chambre magmatique, contenant une teneur en volatils fixée, la baisse de pression due à la remontée du magma résulte en la saturation du liquide silicaté en volatils. Si le système est à l’équilibre, et lorsque le seuil de saturation en volatils du liquide silicaté est dépassé, il y a exsolution des gaz et formation de petites molécules de gaz, c’est la nucléation. On parle de nucléation homogène lorsque les nucléi sont répartis de manière uniforme et aléatoire dans le liquide silicaté ; on parle de nucléation hétérogène lorsque celle-ci a lieu sur des sites préférentiels, comme les cristaux.

Si les nucléi formés sont stables, il y aura croissance des bulles, par deux processus majoritaires. Le premier processus est le transfert de masse par diffusion des éléments volatils depuis le magma vers le nucléus. Le deuxième processus est l’augmentation du volume molaire du gaz, due à la baisse de la pression ambiante lors de la remontée, et qui permet la croissance et l’expansion de la bulle (Figure I.2).

Lorsque les bulles atteignent une taille suffisamment grande, et si elles sont suffisamment proches, il peut y avoir coalescence : les deux bulles, de taille équivalente, se touchent et le film de liquide silicaté entre les deux bulles se rompt.

Si deux bulles sont de taille différente, il y a formation d’une seule bulle par diffusion de la petite bulle vers la grosse bulle : ce processus est appelé mûrissement d’Ostwald.

Ces deux processus permettent d’augmenter la perméabilité du magma, qui a donc plus de facilité à perdre ces gaz vers l’encaissant.

Lorsque la vésicularité atteint un seuil de l’ordre de 70-80%, les bulles se connectent entre elles, il y a fragmentation du magma (Sparks, 1978). La fragmentation peut avoir lieu soit en profondeur (éruptions pliniennes), soit proche de la surface (cas des déferlantes qui fragmentent à la base du dôme).

Afin de mieux comprendre les mécanismes qui régissent les éruptions volcaniques, aussi bien les éruptions effusives qu’explosives, il est nécessaire de comprendre, par l’intermédiaire de modèles théoriques, les processus physiques mis en jeu lors de la remontée du magma, ou de reconstituer, par des simulations expérimentales, la texture des produits émis par les éruptions explosives que l’on retrouve en surface. Les sections suivantes présentent un état de l’art sur les processus de dégazage des magmas, regroupant les études naturelles, théoriques et expérimentales.

B. L’approche par l’étude des textures des échantillons

naturels

Une des approches pour essayer de comprendre le processus de vésiculation est d’étudier les produits émis par les éruptions explosives et les dépôts pyroclastiques, et plus spécifiquement les ponces. En effet, les ponces sont des morceaux de magma, issus de la fragmentation, et qui ont été trempés en arrivant à la surface. Leur densité est généralement inférieure à celle de l’eau (< 1000 kg.m-3) et elles sont composées principalement de phénocristaux, de verre silicaté trempé et de vides. Ces vides correspondent aux bulles qui ont nucléé, crû puis éventuellement coalescé avant la fragmentation du magma et son refroidissement. Il est donc communément admis que les ponces sont les témoins du processus de vésiculation qui a eu lieu dans le conduit volcanique avant l’éruption, depuis l’exsolution des bulles jusqu’à la fragmentation et la trempe (e.g. Whitham & Sparks, 1986 ; Thomas et al., 1994 ; Cashman & Mangan, 1994).

De nombreuses études sur des éruptions explosives majeures se sont focalisées sur l’étude des morphologies des ponces pliniennes et des ponces provenant de dépôts pyroclastiques. Citons par exemple l’étude de l’éruption du Mont St Helens en 1980 (Sparks & Brazier, 1982 ; Cashman & Mangan, 1994 ; Klug & Cashman, 1994 ; Gardner et al., 1996) ou l’éruption de 1991 du Mont Pinatubo (Polacci et al., 2001).

Les caractéristiques morphologiques en termes de vésicularité, forme des bulles, taille des bulles, nombre de bulles, et enfin de distribution de taille des bulles permettent d’apporter des informations sur le processus de vésiculation subi par la ponce, donc sur l’histoire de l’éruption, en terme de vitesses de remontée, cinétique de nucléation, de croissance et de coalescence.

Le premier paramètre textural important est la vésicularité, soit le volume occupé par les bulles par rapport au volume total de l’échantillon considéré, exprimé en %vol. Les vésicularités des ponces peuvent varier de moins de 60% à plus de 95% (cas des réticulites basaltiques), avec une moyenne comprise entre 70 et 80% (e.g. Sparks & Brazier, 1982 ; Heiken, 1987 ; Klug et al., 2002), en accord avec le seuil de fragmentation pour les ponces de 75 à 83 % déterminé par Sparks (1978). Il peut exister des gradients de vésicularité pour les ponces provenant d’une même éruption, et même au sein d’une seule population

d’échantillons, ce qui peut refléter des changements dans les dynamismes éruptifs (Thomas et

al., 1994) ou des changements de taux de remontée (Gardner et al., 1996).

Le deuxième paramètre textural important est la densité numérique de bulles, notée dnb (Tableau I.1). Elle reflète la cinétique du processus de vésiculation, de la nucléation jusqu’à la coalescence (Toramaru, 1989 ; 1990). Les variations de la dnb apportent des informations sur les vitesses d’ascension des magmas (Toramaru, 2006) et sur l’étendue de la coalescence. Si l’on suppose un système à l’équilibre, il est possible de déterminer des taux de nucléation (Wilson et al., 1980 ; Klug & Cashman, 1994).

Tableau I.1 – Densités numériques de bulles et rayons moyens des bulles mesurées dans des ponces provenant de quelques éruptions volcaniques majeures

Eruption Référence Dnbmoy (m-3) Rmoy (µm)

Mt St Helens, 1980 Klug & Cashman, 1994 8,2 1015 20 à 80

Pinatubo, 1991 Polacci et al., 2001 1,0 1015 11 à 25

Mount Mazama Klug et al., 2002 1,2 1016 15 à 20

Izu Oshima, 1986 Toramaru, 2006 2,1 1013 nd

Le dernier paramètre textural est la taille des bulles et la distribution de taille des bulles. C’est l’un des paramètres clés, qui peut être directement relié aux modèles théoriques (e.g. Toramaru, 1989 ; 1990). Les distributions de tailles des vésicules dans les ponces peuvent être unimodales, représentant alors un événement de nucléation homogène qui n’a pas été modifié par des processus comme la coalescence (Toramaru, 1989 ; 2006 ; Blower et al., 2002). Cependant elles sont le plus souvent bimodales, avec une population de petites bulles issues de la croissance après la nucléation et une population de grosses bulles issues de la coalescence. Elles représentent les derniers stades de l’expansion et de la coalescence juste avant la fragmentation (e.g. Heiken, 1987 ; Whitham & Sparks, 1986 ; Orsi et al., 1992 ; Cashman & Mangan, 1994).

En supposant qu’il n’y a pas de modifications majeures entre le moment de la fragmentation et la trempe, l’étude des textures des ponces rhyolitiques permet d’apporter des informations majeures sur le processus de vésiculation, mais ne permet pas de suivre l’évolution des différents processus au cours de l’ascension du magma puisque la ponce représente l’état final de la porosité (on ne voit pas la nucléation, la croissance, la coalescence).

C. L’approche théorique : principes de la nucléation, la

croissance et la coalescence

C.1. La nucléation

Lorsque la saturation en volatils du liquide silicaté est atteinte, il y a nucléation des bulles. Si la nucléation a lieu dans le liquide silicaté parfaitement uniforme elle est dite homogène.

Le processus physique de la nucléation homogène d’une bulle dans un liquide est étudié depuis les années 1950 (e.g. Fisher, 1948 ; Hirth et al., 1970) : c’est la théorie classique de la nucléation homogène. Elle utilise les propriétés thermodynamiques macroscopiques (énergie, pression, température, tension de surface) pour un système dont les phases sont de taille microscopique. La première application de ces modèles physiques à la nucléation d’une bulle d’eau dans un liquide silicaté a été réalisée par Sparks (1978). D’autres modèles sont basés sur cette théorie, comme par exemple Sparks et al. (1994) ou Navon & Lyakhovsky (1998). Dans un liquide silicaté, la nucléation homogène commence par la formation d’un petit amas de molécules de gaz, due à une fluctuation locale de la concentration en volatils.

L’énergie nécessaire pour former un nucléus critique, dans un volume fini de liquide silicaté peut être calculée. Cette énergie est directement liée à la différence de pression (∆P, en Pa) du gaz entre la bulle et le liquide silicaté. Elle est calculée par :

² 3 16 3 P G ∆ = ∆

πσ

Avec ∆G le terme d’énergie de formation d’un nucléus, σ la tension de surface (N.m-1). On peut définir un rayon critique de nucléus (m) au-delà duquel la bulle de gaz est maintenue :

P Rc

∆

= 2σ Equation I.2

En supposant que la formation des nucléi est due à des fluctuations au hasard et obéit donc à des lois statistiques, la théorie classique de la nucléation permet de calculer un taux de nucléation :

     −∆ = kT G J

J ₀exp Equation I.3

Avec J0 le terme pré-exponentiel (lié à la distribution statistique des molécules de gaz dans le liquide silicaté), ∆G le terme d’énergie de formation d’un nucléus, k la constante de Boltzmann (J.K-1) et T la température (K).

On peut ainsi déterminer la pression de sursaturation ∆Pn nécessaire pour initier la nucléation pour un taux de nucléation fixé (Hirth et al., 1970 ; Hurwitz & Navon, 1994) :

) J / J ln( kT 3 16 P 0 3 n πσ = ∆ Equation I.4

La théorie prédit qu’il est nécessaire d’avoir de très fortes pressions de sursaturation, de l’ordre du kbar pour que débute la nucléation homogène. Cette théorie a également été appliquée à la nucléation de bulles de CO2 dans des magmas basaltiques, type MORB (Bottinga & Javoy, 1990).

Toramaru (1989) présente un modèle permettant de calculer un taux de nucléation et une densité numérique de bulles, et étudie l’évolution de la distribution de taille des bulles au fur et à mesure de la vésiculation, donc de la profondeur. Yamada et al. (2005) ont étudié plus

spécifiquement l’évolution du taux de nucléation, de la dnb, et de la concentration en volatils. Ils ont appliqué leur modèle à des expériences de décompression, permettant ainsi d’estimer une tension de surface pour un liquide silicaté hydraté en eau à 7 %pds. Cependant ces deux études ne tiennent pas compte de l’effet de la viscosité sur la nucléation.

Toramaru (1995) propose un modèle qui permet de calculer, en tenant compte de la viscosité (variant de 105 à 108 Pa.s) et en fonction de la teneur en eau du liquide silicaté, un taux de nucléation ainsi que la dnb.

Toramaru (2006) montre que la dnb est directement reliée au taux de décompression. Il propose alors un modèle qui permet de calculer le taux d’ascension d’un magma en fonction de la dnb observée dans les échantillons naturels (Figure I.3).

Taux de décompression (Pa.s-1₎ D ens it é num ér iqu e d e bul le s (m -3 )

Taux de décompression (Pa.s-1₎

D ens it é num ér iqu e d e bul le s (m -3 )

Figure I.3 – Densité numérique de bulles en fonction du taux de décompression {tiré de Toramaru, 2006}. ML04 représente les résultats expérimentaux de Mourtada-Bonnefoi & Laporte (2004) ; MS00 pour Mangan & Sisson (2000) ; Metal04 pour Mangan et al. (2004) ; ML02 pour Mourtada-Bonnefoi & Laporte (2002) et ML99 pour Mourtada-Bonnefoi & Laporte (1999)

Lorsque les liquides silicatés contiennent des hétérogénéités comme des cristaux, l’énergie d’activation nécessaire pour la nucléation sera plus faible sur le cristal (Hurwitz & Navon, 1994) et la nucléation se fera préférentiellement sur celui-ci : c’est la nucléation hétérogène. Les paramètres d’angle de mouillage cristal/liquide silicaté et la morphologie du cristal diffèrent suivant les cristaux, favorisant ou non la nucléation sur site.

C.2. La croissance

Tous les modèles de croissance des bulles (taille de la bulle en fonction du temps) dans un liquide silicaté reprennent la formulation de Rayleigh (1917) et de Scriven (1959) qui décrivent, sous forme mathématique, la dynamique de croissance d’une bulle unique à pression constante dans un liquide incompressible visqueux sursaturé en volatils.

Sparks (1978) a appliqué cette formulation pour écrire un modèle numérique de croissance d’une bulle unique dans un liquide de type silicaté à forte viscosité. Il a étudié les effets des processus de diffusion et d’expansion sur la loi de croissance de la bulle.

Certains modèles décrivent une croissance par diffusion des molécules de gaz du liquide silicaté vers l’interface liquide/bulle uniquement (Proussevitch et al., 1993) ou une croissance par déformation visqueuse du liquide silicaté autour de la bulle uniquement (Barclay et al., 1995).

Les modèles les plus complets décrivent la croissance d’une bulle dans un liquide silicaté visqueux en tenant compte de la diffusion, de l’expansion par déformation visqueuse, de la décompression et des variations des propriétés du liquide silicaté (Toramaru, 1995 ; Proussevitch & Sahagian, 1998 ; Lensky et al., 2004).

Tous les modèles de croissance d’une bulle de gaz dans un liquide visqueux se basent sur des équations communes.

Le premier processus mis en jeu est la diffusion des volatils du liquide silicaté vers la bulle. En effet, lorsqu’un nucléus se forme, soit son rayon est inférieur au rayon critique (déterminé par l’équilibre chimique et thermodynamique du système) et la bulle disparaît ; soit son rayon est supérieur au rayon critique et la bulle grossit grâce à un flux diffusif qui se forme vers la bulle.

L’équation de diffusion s’écrit :

      ∂ ∂ ∂ ∂ = ∂ ∂ + ∂ ∂ r C Dr r r r C v t C ² ² 1 Equation I.5

Avec C la concentration en volatils dans le liquide silicaté (%pds), t le temps (s), υ la viscosité du liquide silicaté (Pa.s), r le rayon de la bulle (m) et D le coefficient de diffusion (m2.s-1).

Pour résoudre cette équation, différentes hypothèses simplificatrices sont possibles suivant les cas envisagés.

Par exemple, pour le cas des liquides silicatés visqueux, l’équation de diffusion se simplifie et permet d’obtenir la solution analytique suivante pour la loi de croissance (Lyakhovsky et al., 1996) : 0 ² ² 1 ₌       ∂ ∂ ∂ ∂ r C Dr r r Equation I.6

Les conditions aux limites pour résoudre cette équation utilisent la conservation de la masse de gaz entre le liquide silicaté et la bulle. Ces conditions limites sont déterminées soit pour un système de bulle unique (Sparks, 1978) soit pour un système multi-bulles (Proussevitch et al., 1993) où chaque cellule considérée est constituée d’une bulle de gaz entourée par une coquille de liquide silicaté de volume fini (Figure I.4).

Figure I.4 – Schéma du système multi-bulles {d’après Proussevitch et al., 1993 ; Lensky et al., 2004}

Ensuite, les équations de continuité et des moments permettent de tenir compte de la déformation visqueuse du liquide silicaté autour de la bulle en terme de densité et de viscosité de ce liquide (e.g. Scriven, 1959 ; Sparks, 1978 ; Toramaru, 1989 ; Proussevitch et al., 1993 ; Toramaru, 1995).

Enfin, l’équation de Navier-Stokes permet de relier les termes de pression du gaz dans la bulle, de pression ambiante, de tension de surface et de résistance visqueuse du liquide silicaté (Navon & Lyakhovsky, 1998). Pour un fluide newtonien incompressible de viscosité constante, pour une cellule constituée d’une bulle et d’une coquille de liquide silicaté (Proussevitch et al., 1993) cette équation est simplifiée selon la formulation suivante :

      − + = − 2 4 1 ₃2 S R R v R P P_{g f}

σ

η

Avec Pg la pression de gaz (Pa), Pf la pression finale (Pa), η la viscosité du liquide silicaté (Pa s), vR le taux de croissance (m.s-1), R le rayon de la bulle (m) et S le rayon de la cellule {bulle + liquide silicaté} (m).

Il est possible de déterminer deux échelles de temps pour les deux processus de diffusion des espèces volatiles et de déformation visqueuse du liquide silicaté (Lyakhovsky et al., 1996).

Le terme de diffusion s’écrit :

D R d ² = τ Equation I.8

Avec R le rayon de la bulle (m) et D le coefficient de diffusion (m.s-1).

Le terme d’expansion s’écrit :

P

v = _∆

η

τ Equation I.9

Avec η la viscosité (Pa.s) et ∆P la baisse de pression (Pa).

On détermine le nombre de Péclet (Pe) comme le rapport entre ces deux nombres sans dimension. D PR Pe v d

η

τ

τ

Le nombre de Péclet indique quel processus entre la diffusion et l’expansion contrôle la croissance de la bulle. Navon et al. (1998) montrent qu’aux tous premiers instants de la croissance, c’est la résistance visqueuse du liquide silicaté qui limite la croissance, qui est ensuite contrôlée par la diffusion des espèces volatiles (Figure I.5).

Figure I.5 – Lois de croissance d’une bulle pour une pression finale constante {tiré de Navon et al., 1998}

Toramaru (1995), Proussevitch & Sahagian (1996) et Lensky et al. (2004) introduisent un terme lié à la décompression, les modèles précédents considérant la croissance de la bulle à pression constante à partir d’un liquide silicaté sursaturé en volatils. Deux nombres sans dimension sont introduits :

dec v V

τ

τ

τ

τ

τ

Ce modèle propose des solutions analytiques pour déterminer quel processus contrôle la croissance des bulles dans un contexte thermodynamique donné : soit le taux de décompression, soit la déformation visqueuse du liquide silicaté, soit la diffusion des espèces volatiles.

C.3. La coalescence

Dans le cas de magmas siliceux, la viscosité des liquides silicatés ne permet pas de vitesse relative significative entre les bulles et le magma (sur le temps de la décompression). De ce fait, lorsque deux bulles sont suffisamment proches, et que leur taille devient suffisamment grande, le film de liquide silicaté entre les deux bulles peut se rompre et les amener à fusionner. Si l’on considère que la pression interne dans une bulle est égale à la pression externe ajoutée à la tension de surface à l’interface gaz/liquide silicaté, il peut y avoir coalescence. Si deux bulles proches sont de taille équivalente, elles vont fusionner pour diminuer leur pression interne. Si les deux bulles proches sont de taille différentes, la tension de surface de la petite bulle est supérieure à celle de la grosse bulle, la petite bulle aura donc tendance à diffuser vers la grosse bulle pour rétablir l’équilibre de pression : c’est le mûrissement d’Ostwald.

Ces deux processus jouent un rôle majeur dans l’évolution de la perméabilité du magma au fur et à mesure de la vésiculation, puisque c’est par ce biais que les bulles peuvent former des chenaux ou des poches de gaz dans le magma, pouvant amener à la perte des volatils vers l’encaissant et à la fragmentation du magma.

Il existe peu de données théoriques sur le processus de coalescence des bulles dans les magmas, puisqu’aucune expérience à ce jour ne permet l’observation directe de ce processus. Les modèles de coalescence de Sahagian (1985) et Gaonac’h et al. (1996a, 1996b) permettent de déterminer la vésicularité et la distribution de taille de bulles (dtb) pour des échantillons de type basaltique. L’étude de Sahagian et al. (1989) montre que les modèles proposés pour les textures des basaltes sont en accord avec les textures des échantillons naturels.

Les différents modèles de coalescence proposent de décrire la dynamique de la coalescence par trois échelles de temps qui caractériseraient le processus de coalescence (Cashman & Mangan, 1994 ; Klug & Cashman, 1994 ; Navon & Lyakhovsky, 1998 ; Proussevitch et al., 1993 ; Toramaru, 1988 ; Sahagian et al., 1989 ; Herd & Pinkerton, 1997). La première échelle de temps est le temps de résidence des bulles, donc le temps disponible pour la coalescence. La deuxième échelle de temps est le temps nécessaire pour que le film entre les deux bulles qui coalescent s’amincisse puis se rompe, sachant que la largeur du film de liquide silicaté est déterminée par la vitesse de croissance de la bulle et par la distance initiale entre deux bulles (soit la dnb). La troisième échelle de temps est le temps nécessaire pour que la bulle issue de

la coalescence retrouve une forme sphérique ; ceci est directement relié aux propriétés de rétractation du liquide silicaté.

Plus récemment, Lovejoy et al. (2004) ont proposé un modèle analytique de coalescence qui permet d’estimer la texture des échantillons vésiculés dans le cas de la remontée d’un magma dans le conduit volcanique, pour des éruptions explosives et effusives. La principale hypothèse de leur modèle est que le processus de coalescence est basé sur un processus d’échelle, c’est-à-dire ne dépendant que des rapports des volumes des bulles qui interagissent entre elles. Cela permet de simplifier les équations de coalescence (en termes de nombres sans dimension notamment) et d’introduire un terme lié à la décompression. Ils déterminent alors que la croissance se ferait tout d’abord par la diffusion des volatils vers les bulles nucléées. La coalescence deviendrait alors le processus dominant par rapport aux effets de diffusion et de tension de surface. La coalescence aurait lieu dans un premier temps bulle à bulle, pour une distribution de taille de bulles initiale fixée. Puis au fur et à mesure que la vésicularité augmente, la coalescence deviendrait un processus multi-interactions. Une fois un seuil de percolation atteint, le magma fragmente. Ce modèle est aujourd’hui l’un des seuls modèles théorique de coalescence permettant d’expliquer les textures des échantillons naturels vésiculés.

D. L’approche expérimentale

Afin d’essayer de reproduire les textures des produits émis par les éruptions explosives, une autre approche est de simuler les conditions P-T-X subies par le magma au cours de sa remontée et d’étudier le processus de vésiculation. Les études directement représentatives du processus de vésiculation des conditions de remontée d’un magma vers la surface sont simulées par des expériences de décompression à haute pression (HP) et haute température (HT), sur des liquides silicatés hydratés de composition chimique variable, avec des taux de décompression variables et contrôlés, avec ou sans système d’observation.

D.1. La nucléation

La première étude sur la vésiculation est celle de Murase & McBirney (1973), réalisée en température (800-1100°C) et à pression ambiante, sur des rhyolites naturelles hydratées à des teneurs en eau de 0,2 %pds. Les résultats montrent que le taux de nucléation, ainsi que la dnb, dépendent de la température. Ces premières expériences apportent des informations sur les textures des échantillons naturels, cependant elles ne sont pas représentatives des conditions naturelles de remontée d’un magma.

Les études expérimentales sur la nucléation au cours d’une décompression se focalisent soit sur la nucléation homogène (e.g. Mourtada-Bonnefoi & Laporte, 1999) soit sur la nucléation hétérogène (e.g. Gardner & Denis, 2004). Ces études concernent des séries d’expériences trempées à des pressions finales variables.

Les premiers résultats concernant la nucléation homogène montrent que l’on observe un retard à la nucléation lors de la décompression. En effet, lorsque le seuil de saturation des volatils dans le liquide silicaté décomprimé est atteint, il n’y a pas exsolution, et il est nécessaire d’avoir des sursaturations allant de quelques centaines de bar à plusieurs kbar pour qu’il y ait nucléation (e.g. Bagdassarov & Dingwell, 1993 ; Mourtada-Bonnefoi & Laporte, 1999).

Les premiers travaux expérimentaux sur la nucléation homogène en décompression ont été réalisés par Mourtada-Bonnefoi & Laporte (1999). Dans cette première étude, ils étudient la nucléation homogène dans des verres naturels rhyolitiques, hydratés à des teneurs en eau allant de 4 à 7 %pds et des teneurs en CO2 jusqu’à 800 ppm. Les décompressions réalisées sont isothermes (800°C), instantanées, depuis la pression initiale de 2-2,8 kbar et jusqu’à une pression finale inférieure à 1-2 kbar, pression finale à laquelle sont maintenus les échantillons pendant un temps déterminé. Le principal résultat de leur étude est qu’il faut une très grande pression de sursaturation (> 1,5-2 kbar) pour générer une nucléation homogène dans les échantillons, produisant des bulles de taille petite et uniforme, et très nombreuses (dnb allant de 1013 à 1015 m-3).

Mangan & Sisson (2000) ont réalisé des expériences de décompression isotherme sur des rhyolites naturelles hydratées à des teneurs en eau de 5,2 %pds ou avec un mélange 4,2 %pds H2O + 640 ppm CO2, pour des taux de décompression allant de 0,03 à 35 bar.s-1. Ils déterminent un ∆P minimal de 1,5 kbar nécessaire pour initier la nucléation homogène, confirmant ainsi les résultats précédents.

Mourtada-Bonnefoi & Laporte (2002), sur le même type d’expériences, ont précisé le rôle de la composition chimique et de la teneur des éléments volatils présents dans le verre silicaté, en étudiant le rôle de l’ajout de CO2 en quantités variables dans le système. La pression de sursaturation nécessaire pour initier la nucléation homogène augmente avec la baisse de la teneur en eau et augmente avec l’augmentation de la teneur en CO2 dans le liquide.

Enfin Mourtada-Bonnefoi & Laporte (2004) ont étudié plus spécifiquement le rôle du taux de décompression (ou taux d’ascension du magma) sur la pression de nucléation et sur la dnb en faisant varier le taux de décompression de 0,3 à 10 bar.s-1. Ils démontrent ainsi que la pression de nucléation des bulles est indépendante du taux de décompression. A l’inverse, la dnb est dépendante du taux de décompression : plus celui-ci est élevé, plus la dnb est élevée, plus la taille moyenne des bulles est petite.

Ces résultats sont confirmés par l’étude menée par Cluzel (2007). Cependant, une extrapolation aux taux d’ascension naturels des magmas produit des valeurs de dnb beaucoup plus faibles que celles retrouvées dans les échantillons de ponces naturelles.

Hurwitz & Navon (1994) ont étudié la nucléation à HP (1,5 kbar) et HT (780-850°C) sur un liquide silicaté rhyolitique saturé en eau à 5 %pds et décomprimé à des taux allant de 100 bar.s-1 à 1 kbar.s-1, et trempé à différentes pressions finales. Ils discutent le fait que la nucléation dans leurs expériences est uniquement de la nucléation hétérogène, même lorsque les ∆P très élevés (∆P ~ 800 bar) suggéreraient une nucléation homogène. Ils démontrent l’importance des oxydes de Fe-Ti comme sites de nucléation, et la plus faible efficacité des cristaux comme la biotite, l’apatite et le zircon.

Gardner & Denis (2004) ont étudié expérimentalement la nucléation hétérogène et notamment l’efficacité de différents types de cristaux comme sites de nucléation. Ils déterminent ainsi que les oxydes de Fe-Ti sont très efficaces, leur présence augmentant la dnb dans l’échantillon. La nucléation sur les cristaux d’hématite dépend du ∆P. La nucléation sur les cristaux de plagioclase n’est pas efficace.

Gardner (2007a) a étudié plus spécifiquement l’influence de la viscosité sur la nucléation hétérogène et la croissance des bulles. Les expériences sont réalisées sur une rhyolite naturelle de viscosité variable (suivant la teneur en eau, de 106,6 à 109,4 Pa.s). Suivant le type de cristal, la nucléation a lieu ou non, confirmant les résultats de la précédente étude de Gardner & Denis (2004). Le résultat principal de leur étude est que les variations des taux de nucléation suivant les conditions expérimentales sont principalement dues aux changements de tension de surface entre le liquide silicaté et la phase gazeuse, directement liés aux changements de la viscosité du liquide silicaté et de la diffusion de l’eau en réponse aux variations de température.

Cluzel (2007) a étudié la cinétique de la nucléation hétérogène dans des rhyolites naturelles contenant des teneurs variables en cristaux d’hématite et de magnétite, hydratées à ~ 6 %pds. Il détermine que la magnétite est un cristal favorisant la nucléation, puisque le ∆P nécessaire à la nucléation est de l’ordre de 150 à 200 bar alors qu’elle est de l’ordre de 1,5 kbar pour la nucléation homogène sans cristal. Dans le cas de l’hématite, la pression nécessaire à la nucléation est de l’ordre de 1,3 kbar, très proche de la valeur du ∆P pour la nucléation homogène.

D.2. La croissance

Les premières études expérimentales sur la croissance des bulles d’eau dans des rhyolites naturelles ont été réalisées à pression atmosphérique et en température de bulles d’eau. Ces études permettent d’établir des lois de croissance en mesurant le rayon de la bulle en croissance en fonction du temps pour des teneurs en eau très faibles, inférieures à 0,2 %pds (Murase & McBirney, 1973 ; Bagdassarov et al., 1996).

La première étude de Bagdassarov et al. (1996) a été réalisée in situ en température et à pression ambiante sur des rhyolites naturelles hydratées à 0,14 %pds ; les bulles observées sont des bulles existant préalablement dans le liquide silicaté avec un diamètre initial allant de 20 à 50 µm. Cela sert à faciliter l’observation, qui est difficile. Ils montrent qu’il existe un temps de retard entre le moment de la sursaturation et le moment de la vésiculation, dû à la forte viscosité du liquide silicaté.

Les lois de croissance dans les conditions de ces deux études ont un début de type exponentiel, puis le rayon des bulles atteint une valeur finale constante. D’autres expériences ont été réalisées pour des teneurs en eau intermédiaires, de 1,3 à 2 %pds (Liu & Zhang, 2000). Les courbes de croissance s’écartent des lois en √t, prouvant ainsi le rôle important de la viscosité, notamment au départ de la croissance.

Cette première étude in situ a l’avantage de l’observation de la croissance en continu, cependant les conditions P-T-H2O ne reflètent pas les conditions naturelles des magmas en ascension dans un conduit volcanique.

Un autre type d’expériences concerne la croissance de bulles en P et T, à une pression constante pour des magmas allant d’une composition rhyolitique (Lyakhovsky et al., 1996) à albitique (NaAlSi3O8, Baker et al., 2006) et des teneurs en eau entre 0,5 et 5,5 %pds. Ces expériences sont réalisées en trois étapes : une première étape d’hydratation à HP et HT pour saturer les échantillons en eau (suivant les lois de solubilité des gaz dans les magmas). La deuxième étape consiste à amener les échantillons à une pression initiale élevée (1,5 kbar à 4,5 kbar), puis de les décomprimer très rapidement (instantanément ou à un taux de décompression de 10 bar.s-1) jusqu’à une pression finale maintenue sur un temps déterminé allant de quelques secondes à quelques heures. Enfin, les expériences se terminent par une trempe rapide. Ces expériences sont réalisées en aveugle, les lois de croissance sont déterminées à partir des échantillons trempés.